Диссертация (Исследование свойств нейтрино низких энергий, испускаемых искусственными источниками), страница 4

Р. Дэвисом впервые было открытоэлектронное антинейтрино и было показано его отличие от электронного нейтрино [6], поскольку ядерный реактор не может производить в достаточном количестве для экспериментальныхизмерений.На сегодняшний день ядерный реактор остаётся главным источником для получения антинейтринного потока высокой интенсивности. Рассмотрим основные процессы, которые протекаютвнутри реактора и приводят к образованию ¯ . В результате деления тяжёлых нуклидов (обычнодля топлива используется235U) образуются два или более осколка деления, которые представ-ляют нестабильные изотопы с избыточным числом нейтронов. Данные изотопы испытываютпоследовательные бета-распады до образования стабильного нуклида. В среднем, при каждойреакции деления выделяется 200 МэВ энергии и образуется шесть электронных антинейтрино.Помимо полного количества ¯ , испускаемых реактором, также необходимо знать энергетический спектр испущенных антинейтрино [27].

Данная задача является довольно трудной из-засложности определения изначальной концентрации нуклидов в топливе. Невозможно точно контролировать производство тех или иных нуклидов в результате деления235U. Помимо этого ан-тинейтрино получаются от изотопов 238 U, 239 Pu, 241 Pu, которые также присутствуют в процесседеления в ядерном реакторе. Для определения реакторного спектра используются два основныхметода.1. Анализ всех данных о работе ядерных реакторов за более чем полувековую историю их су-18ществования, с использованием последних данных о продуктах деления и их бета-спектрах.2.

При бета-распаде вместе с антинейтрино испускаются и электроны. Энергетический спектрэлектронов может быть измерен непосредственно, а из него, в свою очередь, может быть получен антинейтринный спектр. Данный метод является наиболее часто используемым в последнеевремя.Последние расчёты антинейтринного спектра представлены на Рисунке 1.6. Как можно заметить спектр не превышает 8 МэВ. Также основной вклад в спектр дают распады от239235UиPu. Стоит отметить, что точность определения энергетического спектра антинейтрино покаРисунок 1.6: Антинейтринный спектр для основных нуклидов, в результате их деленияещё недостаточна, чтобы проводить эксперименты с реактором, используя только один детектор. Поэтому сейчас применяется два детектора: один (ближний) непосредственно у реактора,использующийся для нормализации потока антинейтрино, а другой (дальний), в котором ужепроисходят сами измерения.1.3.3Нейтрино от распада мюоновКак известно, существует второе поколение лептонов – мюоны, а вместе с ними и мюонныенейтрино.

Мюон – заряженный лептон с массой ≈ 207 и со временем жизни 2.169 · 10−6 с.В искусственных условиях возможно создание большого количества мюонов в результатераспадов ± и ± мезонов(−) ∓ → ∓ + (−) ∓ → ∓ + (63.5%),(99.998%).Для физики нейтрино низких энергий остаются пригодными распады мезонов. При этом необходимо, чтобы мезоны распадались в системе покоя и не ускорялись. То же самое относитсяи к последующим мюонам. Наиболее простым способом получения пионов является бомбардировка легких мишеней, например графита, высокоинтенсивным пучком протонов, в результате19чего образуются в большом количестве + мезоны, в то время как − мезоны захватываютсяядрами мишени и не вылетают наружу.

После распада + образуются + , которые затем распадаются на:+ → + + ¯ + Нейтринный спектр от распада + мезона представлен на Рисунке 1.7. В данном распаде осо-Рисунок 1.7: Нейтринный спектр от распада + и последующего распада +бый интерес представляет мюонное антинейтрино, которое в процессе своего распространенияможет осциллировать в электронное.

В свою очередь, ¯ можно зарегистрировать через реакцию обратного бета-распада (см. 3.1.2). Исследование процесса осцилляций ¯ → ¯ может датьвозможность определить фазу СР нарушения .На сегодняшний день есть экспериментальное предложение по созданию источника пионов/мюонов – DAEdALUS [28]. Основой такого источника будет сверхпроводящий циклотрон,ток пучка протонов которого должен достигать нескольких мА.

После бомбардировки мишениданным пучком будет образовываться поток нейтрино, который можно экспериментально исследоваться.20Глава 2Нейтринные осцилляцииНа сегодняшний день явление нейтринных осцилляций стало первым убедительным сигналом отклонения от существующей Стандартной Модели (СМ) физики элементарных частиц.Сам процесс описывает превращение одних флэйворов нейтрино ( , , ) в другие флэйворы,отличные от изначальных, при их распространении в пространстве, при этом не сохраняютсяотдельные лептонные числа ( , , ), но полное лептонное число остаётся неизменным.Впервые идея существования нейтринных осцилляций была высказана в 1957-1958 годахБ.М. Понтекорво [8], по аналогии с экспериментально подтверждёнными в то время осцилляциями в нейтральных К-мезонах. Столь смелая идея прошла долгий путь, занявший около сорокалет, до полноценной теории.

И лишь в 1998 году впервые в Японии на водном детекторе SuperKamiokande в атмосферном эксперименте [2] были зарегистрированы нейтринные осцилляции.В данном эксперименте наблюдалась значительная асимметрия ”вверх-вниз” при регистрациивысокоэнергетических атмосферных мюонов, которые рождались от взаимодействий мюонныхнейтрино с атмосферой. При этом, наблюдаемая асимметрия соответствовала превышению числа мюонов, падающих сверху на детектор, рождённых от с длиной пробега 20-500 км, надчислом мюонов попадающих в детектор снизу, от мюонных нейтрино, прошедших сквозь Землюс длиной пробега 500-12000 км.

Наблюдаемый эффект говорил о том что, число мюонных нейтрино, идущих сверху не равно числу , идущих снизу. Единственным объяснением данномуфакту было исчезновение ”снизу” из-за осцилляций в другие типы нейтрино.После открытия нейтринных осцилляций последовала серия других экспериментов, в которых осцилляции также наблюдались. При помощи осцилляций удалось объяснить недостатокэлектронных нейтрино на Земле, которые идут от Солнца в так называемой солнечной проблеме.

Ответ на данный вопрос был получен в эксперименте SNO Канада в 2002 году [29]. Врезультате эксперимента было показано, что поток от Солнца на Земле приблизительно в трираза меньше, чем поток всех трёх типов нейтрино, вследствие осцилляций в и .212.1Осцилляции трёх активных флэйворов нейтриноПод активными флэйворами понимаются , и [30]. Именно эти нейтрино участвуют вовзаимодействиях и регистрируются экспериментально. Механизм осцилляций осуществляетсяпри помощи смешивания флейворных нейтрино с их собственными массовыми состояниями с массой . Данное смешивание осуществляется через PMNS-матрицу1 .2.1.1Дираковский и майорановский массовый членНаличие нейтринных осцилляций показало, что нейтрино является частицей, обладающей ненулевой массой.

В то же время в СМ оно входило как безмассовое и описывалось существующейтеорией электрослабого взаимодействия Вайнберга-Салама. В ней взаимодействие между частицами и нейтрино осуществляется благодаря заряженным и нейтральным токам. Соответствующие части лагранжиана, отвечающие за взаимодействие, для нейтрино выглядят следующимобразом [31]:ℒ= − √ + ℎ..,2 2 =∑︁¯,L L .(2.1)Данная часть лагранжиана описывает взаимодействие лептонного заряженного тока с калибровочным полем векторных бозонов ( ± ).ℒ=− ,2 cos Θ =∑︁¯,L ,L .(2.2)Эта часть лагранжиана отвечает за взаимодействие нейтринного нейтрального тока с калибровочным полем векторного бозона ( 0 ).

Здесь это константа взаимодействия для группыSU(2), Θ – угол Вайнберга, обозначает семейство лептонов (, , ).Для того, чтобы данная теория удовлетворяла наличию нейтринных осцилляций, в полныйлагранжиан необходимо ввести массовый член.Массовый член ДиракаМассовый член Дирака имеет следующий вид:ℒ = −3∑︁ ¯ ,(2.3)=1где биспинор, описывающий нейтрино с массой . Физические нейтрино ,L с определённымфлэйвором соединяются с левыми полями нейтрино ,L при помощи смешивания:,L =3∑︁ ,L ,=11названа в честь Б.М.

Понтекорво, З. Маки, М. Накагавы и С. Сакаты(2.4)22где упомянутая выше унитарная PMNS-матрица смешивания. Приведём стандартную параметризацию данной матрицы, включающую 4 параметра: три угла поворота Θ и одну фазу CP-нарушения, значение которой на данный момент остаётся неизвестным.⎛100⎞⎛0 13 −13⎜⎟⎜⎟⎜PMNS = ⎜0012323 ⎠ ⎝⎝0 −23 23−13 − 0013⎞⎛1212 0⎞⎟⎜⎟⎟ ⎜ −12 12 0 ⎟⎠⎝⎠00 1(2.5)Здесь и обозначают cos Θ и sin Θ соответственно.

Согласно последним данным ParticleData Group углы смешивания имеют следующие значения [32]:sin2 (2Θ12 ) = 0.846 ± 0.021;sin2 (2Θ23 ) = 0.999+0.001−0.018 (нормальная иерархия масс);sin2 (2Θ23 ) = 1.000+0.000−0.017 (обратная иерархия масс);sin2 (2Θ13 ) = (9.3 ± 0.8) × 10−2 .Полный лагранжиан с массовым членом (2.3) инвариантен относительно глобального калибровочного преобразования. Из этой инвариантности следует закон сохранения полного лептонногочисла.